在量子力学 中,克莱布希-高登系数 (Clebsch–Gordan coefficients ,简称 CG 系数 ,又称向量耦合系数 等)是两个角动量 耦合时,它们的本征函数 的组合系数。
从数学的角度,克莱布希-高登系数出现在紧李群 的表示论中,它研究的是两个不可约表示 的张量积 如何分解成不可约表示的直和 。
克莱布希-高登系数因阿尔弗雷德·克莱布什 和保罗·哥尔丹 而得名。
记号
在本文中,在不引起混淆的情况下,省略算符 上的尖号 。用粗体 来表示向量 (算符),用非粗体表示标量 (算符)。
角动量耦合的一般理论
本文的讨论从角动量的一般量子理论出发,以角动量算符的对易关系为基础,不涉及角动量算符在某个具体表象下的表示[1] 。相关内容可参见角动量算符对易关系 一文。
给定了 j 之后,本征函数组
|
j
m
⟩
,
m
=
−
j
,
−
j
+
1
,
…
,
j
−
1
,
j
{\displaystyle |jm\rangle ,\quad m=-j,-j+1,\dots ,j-1,j}
张开成一个 2j +1 维的函数空间。
现在给定两个量子数 j 1 和 j 2 ,则其本征函数组张开的空间 分别有 2j 1 +1 维
与 2j 2 +1 维。现考虑这两个函数空间的张量积
V
=
V
1
⊗
V
2
=
span
(
{
|
j
1
m
1
⟩
|
m
1
=
−
j
1
,
−
j
1
+
1
,
…
,
j
1
−
1
,
j
1
}
)
⊗
span
(
{
|
j
2
m
2
⟩
|
m
2
=
−
j
2
,
−
j
2
+
1
,
…
,
j
2
−
1
,
j
2
}
)
{\displaystyle V=V_{1}\otimes V_{2}=\operatorname {span} (\{|j_{1}m_{1}\rangle |m_{1}=-j_{1},-j_{1}+1,\dots ,j_{1}-1,j_{1}\})\otimes \operatorname {span} (\{|j_{2}m_{2}\rangle |m_{2}=-j_{2},-j_{2}+1,\dots ,j_{2}-1,j_{2}\})}
显然有
V
=
span
(
{
|
j
1
m
1
⟩
|
⊗
|
j
2
m
2
⟩
|
m
1
=
−
j
1
,
−
j
1
+
1
,
…
,
j
1
−
1
,
j
1
;
m
2
=
−
j
2
,
−
j
2
+
1
,
…
,
j
2
−
1
,
j
2
}
)
{\displaystyle V=\operatorname {span} (\{|j_{1}m_{1}\rangle |\otimes |j_{2}m_{2}\rangle |m_{1}=-j_{1},-j_{1}+1,\dots ,j_{1}-1,j_{1};m_{2}=-j_{2},-j_{2}+1,\dots ,j_{2}-1,j_{2}\})}
下面为简便起见,定义新的记号
|
j
1
m
1
j
2
m
2
⟩
=
|
j
1
m
1
⟩
⊗
|
j
2
m
2
⟩
{\displaystyle |j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}\rangle =|j_{1}m_{1}\rangle \otimes |j_{2}m_{2}\rangle }
一般地,若 f , g 分别是这两个空间里的算符,则在积空间上可以定义下列算符:
f
⊗
g
:
V
1
⊗
V
2
→
V
1
⊗
V
2
,
u
⊗
v
→
(
f
u
)
⊗
(
g
v
)
{\displaystyle f\otimes g:V_{1}\otimes V_{2}\rightarrow V_{1}\otimes V_{2},u\otimes v\rightarrow (fu)\otimes (gv)}
另一方面,定义在这两个空间上的算符可以自然地嵌入到积空间中,只需取
f
→
f
⊗
1
,
g
→
1
⊗
g
{\displaystyle f\rightarrow f\otimes 1,g\rightarrow 1\otimes g}
其中 1 表示恒等操作(算符)。
在这样的定义下,两个角动量算符的的耦合表达为:
j
α
=
j
1
,
α
+
j
2
,
α
=
j
1
,
α
⊗
1
+
1
⊗
j
2
,
α
,
α
∈
{
x
,
y
,
z
}
{\displaystyle j_{\alpha }=j_{1,\alpha }+j_{2,\alpha }=j_{1,\alpha }\otimes 1+1\otimes j_{2,\alpha },\quad \alpha \in \{x,y,z\}}
j
=
j
1
+
j
2
=
j
1
⊗
1
+
1
⊗
j
2
,
α
∈
{
x
,
y
,
z
}
{\displaystyle \mathbf {j} =\mathbf {j} _{1}+\mathbf {j} _{2}=\mathbf {j} _{1}\otimes 1+1\otimes \mathbf {j} _{2},\quad \alpha \in \{x,y,z\}}
容易验证这样定义的 j 满足角动量的基本对易关系,因此是一个角动量算符,称为总角动量算符。
根据角动量的一般理论,总角动量算符也有自己的本征函数组,它可以用积空间里的基来表示
|
j
m
⟩
=
∑
m
1
,
m
2
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
m
⟩
|
j
1
m
1
j
2
m
2
⟩
{\displaystyle |jm\rangle =\sum _{m_{1},m_{2}}\langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|jm\rangle |j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}\rangle }
这里的线性组合系数
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
m
⟩
{\displaystyle \langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|jm\rangle }
就被称为克莱布希-高登系数。在正交归一性的要求下,克莱布希-高登系数仍然具有相位不确定性。本文中取 Condon-Shortle 惯例,使所有克莱布希-高登系数为实数。
耦合表象中量子数的取值
j
z
=
j
1
,
z
+
j
2
,
z
{\displaystyle j_{z}=j_{1,z}+j_{2,z}}
上式两边取矩阵元,就得到:
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
m
⟩
=
δ
m
1
+
m
2
,
m
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
m
1
+
m
2
⟩
{\displaystyle \langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|jm\rangle =\delta _{m_{1}+m_{2},m}\langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|jm_{1}+m_{2}\rangle }
故在克莱布希-高登系数的表达式中可以省略 m 的值。
下面考虑耦合表象中量子数 j 的取值,根据上式,有
j
max
=
m
max
=
m
1
,
max
+
m
2
,
max
=
j
1
+
j
2
{\displaystyle j_{\max }=m_{\max }=m_{1,\max }+m_{2,\max }=j_{1}+j_{2}}
故 j 最大的可能取值是 j 1 与 j 2 的和,且它只出现一次。此时
m
=
−
j
max
,
−
j
max
+
1
,
…
,
j
max
−
1
,
j
max
{\displaystyle m=-j_{\max },-j_{\max }+1,\dots ,j_{\max }-1,j_{\max }}
考虑下一个可能的 j ,显然第二大的 m =m max -1,它可以通过两种方式组合而来,
m
1
=
j
1
−
1
,
m
2
=
j
2
or
m
1
=
j
1
,
m
2
=
j
2
−
1
{\displaystyle m_{1}=j_{1}-1,m_{2}=j_{2}{\text{ or }}m_{1}=j_{1},m_{2}=j_{2}-1}
它们张开成一个二维的空间,但 j =j max 的本征函数组里面已经出现过 m =j max -1,这里占用了一维,因此下一个可能的 j 只能是 j max -1,它同样只出现一次。
这样分析下去,就会知道 j 的所有可能取值只能是
j
min
,
j
min
+
1
,
…
,
j
max
−
1
,
j
max
{\displaystyle j_{\min },j_{\min }+1,\dots ,j_{\max }-1,j_{\max }}
其中每个 j 恰好出现一次,且
j
max
−
j
min
∈
Z
{\displaystyle j_{\max }-j_{\min }\in \mathbb {Z} }
但积空间的维数应该等于两个空间维数之积,即
∑
n
=
j
min
j
max
(
2
n
+
1
)
=
(
2
j
1
+
1
)
(
2
j
2
+
1
)
{\displaystyle \sum _{n=j_{\min }}^{j_{\max }}(2n+1)=(2j_{1}+1)(2j_{2}+1)}
故有
j
min
=
|
j
1
−
j
2
|
{\displaystyle j_{\min }=|j_{1}-j_{2}|}
一个例子
以
j
1
=
j
2
=
1
2
{\displaystyle j_{1}=j_{2}={\frac {1}{2}}}
为例[2] 。
对任意一个算符
f
{\displaystyle f}
,本节中的矩阵元表示
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
f
|
j
1
m
1
j
2
m
2
⟩
{\displaystyle \langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|f|j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}\rangle }
的值。
j
z
=
1
2
(
[
1
0
0
0
0
1
0
0
0
0
−
1
0
0
0
0
−
1
]
+
[
1
0
0
0
0
−
1
0
0
0
0
1
0
0
0
0
−
1
]
)
=
[
1
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
0
−
1
]
{\displaystyle j_{z}={\frac {1}{2}}\left({\begin{bmatrix}1&0&0&0\\0&1&0&0\\0&0&-1&0\\0&0&0&-1\end{bmatrix}}+{\begin{bmatrix}1&0&0&0\\0&-1&0&0\\0&0&1&0\\0&0&0&-1\end{bmatrix}}\right)={\begin{bmatrix}1&0&0&0\\0&0&0&0\\0&0&0&0\\0&0&0&-1\end{bmatrix}}}
j
+
=
[
0
0
0
0
0
0
0
0
1
0
0
0
0
1
0
0
]
+
[
0
0
0
0
1
0
0
0
0
0
0
0
0
0
1
0
]
=
[
0
0
0
0
1
0
0
0
1
0
0
0
0
1
1
0
]
=
j
−
†
{\displaystyle j_{+}={\begin{bmatrix}0&0&0&0\\0&0&0&0\\1&0&0&0\\0&1&0&0\end{bmatrix}}+{\begin{bmatrix}0&0&0&0\\1&0&0&0\\0&0&0&0\\0&0&1&0\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0&0&0&0\\1&0&0&0\\1&0&0&0\\0&1&1&0\end{bmatrix}}=j_{-}^{\dagger }}
j
2
=
1
2
[
j
+
,
j
−
]
+
+
j
z
2
=
[
2
0
0
0
0
1
1
0
0
1
1
0
0
0
0
2
]
{\displaystyle \mathbf {j} ^{2}={\frac {1}{2}}[j_{+},j_{-}]_{+}+j_{z}^{2}={\begin{bmatrix}2&0&0&0\\0&1&1&0\\0&1&1&0\\0&0&0&2\end{bmatrix}}}
计算最后一个矩阵的本征值和本征向量,得到
[
2
0
0
0
0
1
1
0
0
1
1
0
0
0
0
2
]
[
0
0
1
0
−
2
−
1
/
2
2
−
1
/
2
0
0
2
−
1
/
2
2
−
1
/
2
0
0
0
0
0
1
]
=
[
0
0
1
0
−
2
−
1
/
2
2
−
1
/
2
0
0
2
−
1
/
2
2
−
1
/
2
0
0
0
0
0
1
]
diag
{
0
,
2
,
2
,
2
}
{\displaystyle {\begin{bmatrix}2&0&0&0\\0&1&1&0\\0&1&1&0\\0&0&0&2\end{bmatrix}}{\begin{bmatrix}0&0&1&0\\-2^{-1/2}&2^{-1/2}&0&0\\2^{-1/2}&2^{-1/2}&0&0\\0&0&0&1\end{bmatrix}}={\begin{bmatrix}0&0&1&0\\-2^{-1/2}&2^{-1/2}&0&0\\2^{-1/2}&2^{-1/2}&0&0\\0&0&0&1\end{bmatrix}}\operatorname {diag} \{0,2,2,2\}}
于是可知克莱布希-高登系数为:
m=1
j=
m
1
,
m
2
=
{\displaystyle m_{1},m_{2}=}
1
1/2, 1/2
1
{\displaystyle 1\!\,}
m=0
j=
m1 , m2 =
1
0
1/2, -1/2
1
2
{\displaystyle {\sqrt {\frac {1}{2}}}\!\,}
1
2
{\displaystyle {\sqrt {\frac {1}{2}}}\!\,}
-1/2, 1/2
1
2
{\displaystyle {\sqrt {\frac {1}{2}}}\!\,}
−
1
2
{\displaystyle -{\sqrt {\frac {1}{2}}}\!\,}
m=-1
j=
m1 , m2 =
1
-1/2, -1/2
1
{\displaystyle 1\!\,}
从上面的例子可以看到,对于一般的情况,用矩阵来求克莱布希-高登系数将是十分繁琐的。一般可以采用下面的 Racah 表达式计算,更多的情况是直接查表。
Racah 表达式
Racah 用代数方法得出了克莱布希-高登系数的有限级数表达式[3] 。
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
3
m
3
⟩
=
δ
m
3
,
m
1
+
m
2
[
(
2
j
3
+
1
)
(
j
1
+
j
2
−
j
3
)
!
(
j
2
+
j
3
−
j
1
)
!
(
j
3
+
j
1
−
j
2
)
!
(
j
1
+
j
2
+
j
3
+
1
)
!
×
∏
i
=
1
,
2
,
3
(
j
i
+
m
i
)
!
(
j
i
−
m
i
)
!
]
1
/
2
×
∑
ν
[
(
−
1
)
ν
ν
!
(
j
1
+
j
2
−
j
3
−
ν
)
!
(
j
1
−
m
1
−
ν
)
!
(
j
2
+
m
2
−
ν
)
!
(
j
3
−
j
1
−
m
2
+
ν
)
!
(
j
3
−
j
2
+
m
1
+
ν
)
!
]
−
1
{\displaystyle {\begin{array}{cl}&\langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|j_{3}m_{3}\rangle \\=&\delta _{m_{3},m_{1}+m_{2}}\left[(2j_{3}+1){\frac {(j_{1}+j_{2}-j_{3})!(j_{2}+j_{3}-j_{1})!(j_{3}+j_{1}-j_{2})!}{(j_{1}+j_{2}+j_{3}+1)!}}\times \prod _{i=1,2,3}(j_{i}+m_{i})!(j_{i}-m_{i})!\right]^{1/2}\\\times &\sum _{\nu }[(-1)^{\nu }\nu !(j_{1}+j_{2}-j_{3}-\nu )!(j_{1}-m_{1}-\nu )!(j_{2}+m_{2}-\nu )!(j_{3}-j_{1}-m_{2}+\nu )!(j_{3}-j_{2}+m_{1}+\nu )!]^{-1}\end{array}}}
其中, ν 的求和限制在使得所有的阶乘因子中的数非负的范围内。
对称性
克莱布希-高登系数有下列的对称性[1]
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
J
M
⟩
=
(
−
1
)
j
1
+
j
2
−
J
⟨
j
1
−
m
1
j
2
−
m
2
|
J
−
M
⟩
=
(
−
1
)
j
1
+
j
2
−
J
⟨
j
2
m
2
j
1
m
1
|
J
M
⟩
=
(
−
1
)
j
1
−
m
1
2
J
+
1
2
j
2
+
1
⟨
j
1
m
1
J
−
M
|
j
2
−
m
2
⟩
=
(
−
1
)
j
2
+
m
2
2
J
+
1
2
j
1
+
1
⟨
J
−
M
j
2
m
2
|
j
1
−
m
1
⟩
=
(
−
1
)
j
1
−
m
1
2
J
+
1
2
j
2
+
1
⟨
J
M
j
1
−
m
1
|
j
2
m
2
⟩
=
(
−
1
)
j
2
+
m
2
2
J
+
1
2
j
1
+
1
⟨
j
2
−
m
2
J
M
|
j
1
m
1
⟩
{\displaystyle {\begin{aligned}\langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|JM\rangle &=(-1)^{j_{1}+j_{2}-J}\langle j_{1}\,{-m_{1}}j_{2}\,{-m_{2}}|J\,{-M}\rangle \\&=(-1)^{j_{1}+j_{2}-J}\langle j_{2}m_{2}j_{1}m_{1}|JM\rangle \\&=(-1)^{j_{1}-m_{1}}{\sqrt {\frac {2J+1}{2j_{2}+1}}}\langle j_{1}m_{1}J\,{-M}|j_{2}\,{-m_{2}}\rangle \\&=(-1)^{j_{2}+m_{2}}{\sqrt {\frac {2J+1}{2j_{1}+1}}}\langle J\,{-M}j_{2}m_{2}|j_{1}\,{-m_{1}}\rangle \\&=(-1)^{j_{1}-m_{1}}{\sqrt {\frac {2J+1}{2j_{2}+1}}}\langle JMj_{1}\,{-m_{1}}|j_{2}m_{2}\rangle \\&=(-1)^{j_{2}+m_{2}}{\sqrt {\frac {2J+1}{2j_{1}+1}}}\langle j_{2}\,{-m_{2}}JM|j_{1}m_{1}\rangle \end{aligned}}}
与维格纳 3-j 符号的关系
克莱布希-高登系数与维格纳 3-j 符号 有下列关系[4] :
(
j
1
j
2
j
3
m
1
m
2
m
3
)
≡
(
−
1
)
j
1
−
j
2
−
m
3
2
j
3
+
1
⟨
j
1
m
1
j
2
m
2
|
j
3
−
m
3
⟩
.
{\displaystyle {\begin{pmatrix}j_{1}&j_{2}&j_{3}\\m_{1}&m_{2}&m_{3}\end{pmatrix}}\equiv {\frac {(-1)^{j_{1}-j_{2}-m_{3}}}{\sqrt {2j_{3}+1}}}\langle j_{1}m_{1}j_{2}m_{2}|j_{3}\,{-m_{3}}\rangle .}
后者可以用于计算下列形式的球谐函数积分[4] :
∫
Y
l
1
m
1
(
θ
,
φ
)
Y
l
2
m
2
(
θ
,
φ
)
Y
l
3
m
3
(
θ
,
φ
)
sin
θ
d
θ
d
φ
=
(
2
l
1
+
1
)
(
2
l
2
+
1
)
(
2
l
3
+
1
)
4
π
(
l
1
l
2
l
3
0
0
0
)
(
l
1
l
2
l
3
m
1
m
2
m
3
)
{\displaystyle {\begin{aligned}&{}\quad \int Y_{l_{1}m_{1}}(\theta ,\varphi )Y_{l_{2}m_{2}}(\theta ,\varphi )Y_{l_{3}m_{3}}(\theta ,\varphi )\,\sin \theta \,\mathrm {d} \theta \,\mathrm {d} \varphi \\&={\sqrt {\frac {(2l_{1}+1)(2l_{2}+1)(2l_{3}+1)}{4\pi }}}{\begin{pmatrix}l_{1}&l_{2}&l_{3}\\[8pt]0&0&0\end{pmatrix}}{\begin{pmatrix}l_{1}&l_{2}&l_{3}\\m_{1}&m_{2}&m_{3}\end{pmatrix}}\end{aligned}}}
由球谐函数的正交归一性,上面的结果也可以用来对球谐函数作展开。
参考
^ 1.0 1.1 曾谨言. 10. 量子力学卷 I (第四版). 科学出版社. [2011]. ISBN 9787030181398 .
^ William O. Straub. EFFICIENT COMPUTATION OF CLEBSCH-GORDAN COEFFICIENTS (PDF) . [2014-09-09 ] . (原始内容存档 (PDF) 于2019-08-19).
^ Giulio Racah. Theory of Complex Spectra. II. Phys. Rev.: 438. doi:10.1103/PhysRev.62.438 .
^ 4.0 4.1 Maximon, Leonard C., 3j,6j,9j Symbols , Olver, Frank W. J. ; Lozier, Daniel M.; Boisvert, Ronald F.; Clark, Charles W. (编), NIST Handbook of Mathematical Functions , Cambridge University Press, 2010, ISBN 978-0521192255 , MR 2723248
参见 外部链接